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Die
Entwicklung der optischen Telekommunikationen hat die Bedeutung
der in Wellenlängen
gemultiplexten Übertragungen
aufgezeigt. Daher müssen
verschiedene Lichtstrahlen, von denen jeder Träger einer anderen Information
sein kann, in demselben Wellenleiter laufen, zum Beispiel in derselben optischen
Faser. Man steigert daher beachtlich die Übertragungsfähigkeiten
desselben materiellen Mittels, das im Wesentlichen aus dem optischen
Faserleiter besteht.
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Bisher
verwendet man zur Gewährleistung dieses
Multiplexens im Allgemeinen mehrere Quellen, die jede mit ihrer
eigenen Wellenlänge
senden, und man gewährleistet
ihr Koppeln in einer einzigen Faser über einen Multiplexer. Diese
Anordnung ist oft zufriedenstellend. Sie bedeutet jedoch eine Vervielfachung
der Anzahl von Quellen und daher jedes ihrer Bestandteile und die
Zuhilfenahme eines Multiplexers, der die Lichtstrahlen sammelt,
die von den verschiedenen Quellen gesendet werden und sie in einer
selben Faser koppelt.
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Außerdem wurde
(Patent Abstract of Japan – JP-A-56
090 642) ein System optischer Kommunikationen vorgeschlagen, das
mehrere Halbleiterlaser, verbunden mit einer retroreflektierenden
alleinigen Vorrichtung umfasst. Jeder dieser Laser wird von dieser
retroreflektierenden Vorrichtung unter einem anderen Winkel gesehen
und bildet mit ihr einen anderen Hohlraum. Jede so gebildete Quelle
sendet daher mit einer ihrer eigenen Wellenlängen. Diese Anordnung erlaubt
es im Vergleich zu vollständig
getrennten Systemen, die Anzahl der erforderlichen Bauteile einzuschränken, sie
erfordert jedoch die Verwendung eines Multi plexers, um die von diesen
Quellen gesendeten Strahlen in einer Faser zu koppeln.
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Daneben
kennt man auch aus der britischen Patentanmeldung GB-A-2 202 404 eine Vorrichtung, die
eine Multiwellenlängen-Laserquelle
anbietet, die das Koppeln der verschiedenen Sendewellenlängen in
einer alleinigen Ausgangsfaser gewährleistet. Diese Vorrichtung
umfasst Laser, die mit einem externen Hohlraum verbunden sind, der
die Resonanz jedes von ihnen mit einer verschiedenen Wellenlänge und das
Einkoppeln der erzeugten Strahlen in einen optischen Faserleiter
gewährleistet.
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Dieses
Dokument GB-2 202 404 gibt an, dass der Laser, wie jeder Laser mit
externem Hohlraum, auch Monowellenleiter, auf mehreren Längsmodi
widerhallen kann. Gewöhnlich
wird vorgeschlagen, diesem Nachteil durch Verwenden einer Eichstruktur
abzuhelfen. Diese besteht aus der Ausgangsfaser, das heißt aus einer
Zone, in der die Strahlen räumlich überlagert
werden.
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Bei
einer Quelle mit externem Multiwellenleiterhohlraum können zusätzlich oder
sogar an der Stelle der angestrebten Wellenlängen Störwellenlängen geschaffen werden. Die
Erklärung
dafür scheint zu
sein, dass eine derartige Vorrichtung zusätzlich zu der von den Hohlräumen, die
für einen
bestimmten Wellenleiter einem einzigen Hin-Rück-Lauf des Strahls zwischen
diesem Wellenleiter und dem externen Reflektor entsprechen, erzeugten
Auswahl auch Hohlräume
bildet, die mehreren Hin- und Rück-Läufen des
Strahls zwischen mehreren verstärkenden Leitern
und dem externen Reflektor entsprechen. Bei einem besonderen Laser
kann das reflektierende Milieu daher mit mehreren Wellenlängen widerhallen, die
vom externen Hohlraum akzeptiert werden. Ein solcher Konflikt der
Modi schadet natürlich
und stört das
Funktionieren der Quelle.
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Das
Dokument EP-A-0 952 643 präsentiert eine
Laserquelle mit anpassbarer Längenwelle,
die insbesondere einen Resonanzhohlraum, ein optisches Netz und
einen Retroreflektor umfasst. Das Filtern der verstärkten Welle
erfolgt im Resonanzhohlraum durch ein Fabry-Perot-Interferometer.
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Ein
Ziel der Erfindung besteht darin, eine Multiwellenlängenquelle
vorzuschlagen, die diese Mängel
nicht aufweist und deren Funktionieren im Allgemeinen optimiert
ist.
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Dazu
betrifft die Erfindung eine Multiwellenlängen-Laserquelle, die einen
Lichtstrahl sendet, der ebenso viele verstärkende Wellenleiter wie potenzielle
Sendewellenlängen,
eine Kollimationsoptik, die die von den Wellenleitern abgegebenen
Strahlen kollimiert, ein Netz und einen Retroreflektor umfasst,
der mit dem Netz eine dispersive retroreflektierende Vorrichtung
bildet, die mit jedem der Wellenleiter einen externen Resonanzhohlraum
definiert, wobei jeder Wellenleiter in Bezug auf seinen zugeordneten
Hohlraum eine innere Seite und eine äußere Seite hat.
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Erfindungsgemäß wird ein
Fabry-Perot-Interferometer mit einer schwachen Feinheit im Hohlraum zwischen
der Kollimationsoptik und dem Netz angeordnet, wobei das Interferometer
in Bezug auf die Achse des Hohlraums geneigt ist und ein schwach selektives
Filter bildet, dessen Gesetz der Variation der in Abhängigkeit
vom Einfallswinkel übertragenen Wellenlänge mit
dem der dispersiven retroreflektierenden Vorrichtung identisch ist.
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Gemäß verschiedenen
Ausführungsformen, die
jeweils ihre besonderen und nützlichen
Vorteile aufweisen und die gemäß allen
ihren technischen möglichen
Kombinationen verwendbar sind:
- – ist der
externe Resonanzhohlraum von der Littman-Metcalf-Konfiguration;
- – wird
der gesendete Lichtstrahl durch den Retroreflektor gesammelt und
in eine Monomodefaser mit einem einzigen Ausgang eingekoppelt;
- – ist
der Retroreflektor ein Spiegel;
- – ist
der Retroreflektor ein selbstausrichtendes System;
- – ist
der Retroreflektor ein Dieder;
- – umfasst
der Retroreflektor eine zylindrische Linse und einen teilweise reflektierenden
Spiegel;
- – ein
Prisma, das zwischen dem Netz und der Kollimationsoptik angeordnet
ist, gewährleistet
eine lineare Verteilung der Frequenzen der Lichtstrahlen, die die
Quelle erzeugt;
- – sind
die verstärkenden
Wellenleiter untereinander identisch;
- – sind
die Wellenleiter auf einem selben Halbleitersubstrat vorgesehen;
- – trägt die innere
Fläche
jedes Wellenleiters eine entspiegelnde Beschichtung;
- – ist
die äußere Fläche der
Wellenleiter zu 100% reflektierend.
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Die
Erfindung ist nachstehend unter Bezugnahme auf die anliegenden Figuren
näher beschrieben.
Darin zeigen:
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1 eine Darstellung des Stands
der Technik, der verwendet wird, um die Littman-Metcalf-Konfiguration
darzustellen;
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2 eine Draufsicht der erfindungsgemäßen Multiwellenlängenquelle
in einer ersten Ausführungsform;
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3 eine Darstellung dieser
selben Quelle von vorn gesehen;
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4 eine Darstellung dieser
selben Quelle, von der Seite gesehen;
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5 die Einfallswinkel der
zentralen Strahlen der Strahlen auf dem Netz und auf dem Fabry-Perot-Interferometer;
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6 eine Darstellung der Wellenlängenauswahl,
die einerseits von dem externen Hohlraum bei Fehlen eines Fabry-Perot-Interferometers und andererseits
durch das in diesen Hohlraum platzierte Fabry-Perot-Interferometer
hergestellt wird;
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7 eine Draufsicht der erfindungsgemäßen Multiwellenlängenquelle
in einer zweiten Ausführungsform;
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8 eine Darstellung der Quelle
der zweiten Ausführungsform
von der Seite gesehen;
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9 eine teilweise Darstellung,
die die Quelle, versehen mit einem Prisma zur Linearisierung der
Frequenzen, von vorn gesehen schematisch darstellt;
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10 eine teilweise Darstellung,
die die Quelle, versehen mit einem Prisma zum Linearisieren der
Frequenzen, von oben gesehen zeigt.
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1 zeigt eine Darstellung
eines bekannten Littman-Metcalf-Aufbaus, bei dem ein Netz 1 mit einem
geleiteten verstärkenden
Milieu 3 angewandt wird, das ein äußeres Ende 3' aufweist, und
dessen inneres Ende 2 im Brennpunkt einer Kollimationsoptik 4 platziert
ist, die einen kollimierten Strahl 5 produziert.
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Dieser
Strahl verläuft
parallel zur Streuungsebene des Netzes, das heißt zur senkrechten Ebene auf
dem Strich 6 des Netzes 1, und bildet einen Winkel θ1 mit der Senkrechten 7 zur Fläche des
Netzes 1. Durch chromatische Streuung, die durch Diffraktion
in dem Netz geschaffen wird, erzeugt der Strahl 5 einen
kollimierten Sekundärstrahl 8,
der in der Streuungsebene liegt und mit der Senkrechten 7 einen Winkel θ2 bildet. Ein ebener Spiegel 9 wird
gewöhnlich
senkrecht zum Strahl 8 angeordnet, und der Strahl wird
durch die Einheit des Systems reflektiert.
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Man
weiß unter
diesen Bedingungen, dass, bei p gleich dem Gitterabstand des Netzes,
die Beziehung psinθ1 +
psinθ2 = λgegeben
ist; worin dem θ1 der Einfallswinkel des Lichtstrahls (dessen
Richtung von der Mitte der internen Fläche 2 des Leiters 3 und
der Mitte 4' der
Kollimationsoptik 4 definiert wird) zu dem Netz ist und θ2 der Diffraktionswinkel ist, der einer Richtung
senkrecht zum Spiegel 9 entspricht; der Strahl 5 mit
der Wellenlänge λ nach einer
ersten Diffraktion an dem Netz 1, einer Retroreflexion
auf dem Spiegel 9 und einer zweiten Diffraktion an dem
Netz 1 in sich selbst zurückkommt. Er erzeugt daher einen
Bildpunkt, der mit dem internen Ende 2 des verstärkenden
geleiteten Milieus 3 zusammenfällt. Das Licht koppelt sich im
geleiteten Verstärker
wieder und erlaubt ein Lasersenden mit der Wellenlänge λ.
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Diese
Vorrichtung wurde für
das Herstellen von Lichtquellen verwendet, die in einem engen Wellenlängenband
senden, und es wurden auch Vorrichtungen vorgeschlagen, die es erlauben,
dieses enge Wellenlängenband
variieren zu lassen (Patent EP-A-0 702 438).
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In
den 2 bis 4 ist die erfindungsgemäße Vorrichtung
in einer Ausführungsform
dargestellt, bei der sie grundlegende Prinzipien der Littman-Metcalf-Konfiguration,
die weiter oben beschrieben sind, anwendet. Die den bereits beschriebenen
Elementen entsprechenden Elemente werden durch die Bezugszahlen
bezeichnet, die zuvor verwendet wurden. Bei dieser Vorrichtung sind
die internen Flächen 2, 21, 22,
..., 29 mehrerer verstärkender
Wellenleiter mit den externen Flächen 3', 31', ..., 39' in der Brennpunktebene
F des Optiksystems 4 angeordnet. Daher definiert jeder
dieser verstärkenden
Wellenleiter 3, 31, ..., 39 einen besonderen
Einfallwinkel θ1i (θ11, ..., θ19) zu dem Netz. Da die retroflektierende
Vorrichtung 9 jedoch die einzige ist, ist der Winkel θ2, der dem orthogonalen Einfallen auf dem
Retroreflektor entspricht, konstant, gleich, um welchen verstärkenden
Wellenleiter 3, 31, ..., 39 es sich handelt.
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Die
Fortsetzung dieser Beschreibung erfolgt unter alleiniger Betrachtung
der verstärkenden
Wellenleiter 3 und 39. Selbstverständlich ist
das von den verstärkenden
Wellenleitern 31, ..., 38 erzeugte Verhalten analog
zu dem des verstärkenden
Wellenleiters 39.
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Daher
wird für
die Wellenlänge λ1 = λ9 der vom
Wellenleiter 39 gesendete Strahl 59 vom Netz 1 unter
einem Einfallswinkel θ1i = θ19 empfangen und unter dem Winkel θ2 in Form eines Strahl 89 gestreut.
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Der
verstärkende
Wellenleiter 39 definiert daher einen Winkel θ19, der von dem Winkel θ1 verschieden
ist, wobei die Wellenlänge λ9 durch
den Hohlraum 9-39' ausgewählt wird,
der vom externen Ende 39' dieses
verstärkenden
Wellenleiters 39 und dem retroreflektierenden System 9 gebildet
wird, und die Wellenlänge 9 erfüllt daher
die Bedingung λ9 = psinθ19 + psinθ2.
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Das
retroreflektierende System 9 ist teilweise retroreflektierend,
sodass ein Teil des in den Hohlräumen 9-3' und 9-39' resonierenden
Lichtstrahls von diesem teilweise reflektierenden System 9 extrahiert
wird. Da die resonierenden Strahlen alle senkrecht zum Spiegel 9 im
Hohlraum verlaufen, bleiben sie untereinander am Ausgang parallel
und können
in einem gleichen Monomode-Lichtwellenleiter 11 mit einem
Optiksystem 10 gekoppelt werden.
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Natürlich bildet
der verstärkende
Wellenleiter 39 mit dem teilweise reflektierenden System 9 einen Resonanzhohlraum,
der aus dem Sendespektrum des verstärkenden Wellenleiters 39 die
Wellenlänge λ9 auswählt, und
die Lichtstrahlen mit den Wellenlängen jeweils λ und λ9 werden
in dem Teil des Hohlraums überlagert,
der zwischen dem Netz 1 und dem teilweise reflektierenden
System 9 liegt, und sie werden daher entlang einer gleichen
Richtung durch das teilweise retroreflektierende System 9 gesendet.
Die Kopplungsoptik 10 erlaubt daher im Monomodeleiter 11 das
gleichzeitige Koppeln des Lichtstrahls mit der Längenwelle λ und des Lichtstrahls mit der
Längenwelle λ9.
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Jedes
der verstärkenden
Milieus 3, 31, ..., oder 39, dessen inneres
Ende in der Brennpunktebene der Kollimationsoptik 4 platziert
ist, bildet einen Hohlraum 9-3', 9-31', ... oder 9-39' und erzeugt
einen analog behandelten Lichtstrahl und wird daher in der Ausgangsfaser 11 gekoppelt.
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Die
verstärkenden
Milieus 3, 31, ..., 39 sind vorteilhafterweise
Halbleiterverstärker,
wie zum Beispiel Dioden. Die Anwendung eines elektrischen Steuersignals
erlaubt es unter unabhängigem
Modulieren der Leistung jeder dieser Dioden, das heißt jedes
der von der Faser übertragenen
Kanäle,
die den verschiedenen elektrischen Steuersignalen entsprechende
Information zu übertragen.
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Es
wurde festgestellt, dass man außer
dem Resonanzhohlraum, der zum Beispiel durch den verstärkenden
Wellenleiter 39 mit dem teilweise reflektierenden System 9 gebildet
wird, auch Resonanzhohlräume,
ausgehend vom verstärkenden
Wellenleiter durch Reflexion auf dem teilweise reflektierenden System 9 und
dann durch Wiedereinkoppeln in einen zweiten Wellenleiter, zum Beispiel
dem Wellenleiter 31, durch eine neue Reflexion auf dem
teilweise reflektierenden System 9 und schließlich Rückkehr zum
verstärkenden
Wellenleiter 39 erzielen kann.
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Dieser
doppelte Resonanzhohlraum kann daher Störwirkungen produzieren, die
unter bestimmten Bedingungen diejenigen stören oder sogar dominieren können, die
vom ersten Haupthohlraum erzeugt werden, und zwar dem, der aus dem
Sendespektrum des verstärkenden
Wellenleiters 39 die Wellenlänge λi = λ9 auswählt. Das
Senden mit dieser Wellenlänge λi = λ9 wird
daher gestört,
was natürlich dem
Funktionieren der Quelle schadet.
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Man
kann diese Störungen
vermeiden, indem man eine ergänzende
Filterung vorsieht, die ein Lasersenden vermeidet, das mehrere verstärkende Leiter
heranzieht.
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Das
Gesetz der Auswahl der Wellenlängen aus
den einfachen Hohlräumen 9-3i' (i = 1 bis
9) lautet nämlich,
wie wir gesehen haben: λi =
psinθ1i + psinθ2 worin i = 1 bis 9 ist.
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Ein
Fabry-Perot-Interferometer seinerseits hat auch eine Winkelabhängigkeit
der übertragenen Wellenlänge λt,
nämlich λt = λncosθFPi worin λn die übertragene
Wellenlänge
mit dem senkrechten Einfall und θFPi der Winkel zwischen der Senkrechten zum
Fabry-Perot-Interferometer
und der Richtung des Strahls i ist.
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Man
hat festgestellt, dass es möglich
ist, die Neigung des Fabry-Perot-Interferometers
so auszuwählen,
dass die beiden Variationsgesetze identisch sind.
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Im
Fall einer Littrow-Konfiguration, die im Rahmen der Erfindung an
Stelle der Littman-Metcalf-Konfiguration, auf die bisher Bezug genommen wurde,
angewandt werden könnte,
wobei λi = 2psinθ1i ist, reicht es, dass das Fabry-Perot-Interferometer zum
Netz mit λn = 2p senkrecht steht, während θ1i = 90° – θFPi und sinθ1i =
cosθFPi ist.
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Im
Falle einer Littman-Metcalf-Konfiguration, die in 5 detailliert dargestellt ist, ist das
Gesetz komplexer; es reicht jedoch, die Winkelstreuung auszugleichen,
das heißt
die Abweichungen des Gesetzes des Netzes und diejenige des Fabry-Perot-Interferometers.
Man hat zum Beispiel gute Ergebnisse für einen mittleren Einfallswinkel θFPi (Einfallswinkel des Strahls auf dem Fabry-Perot-Interferometer)
in der Größenordnung
von 8° und
einem mittleren Einfallswinkel auf dem Netz in der Größenordnung
von 75° erzielt.
Man hat daher einen Winkel θR-FP in der Größenordnung von 83°, der von
der Ebene des Netzes mit derjenigen des Fabry-Perot-Interferometers gebildet
wird.
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Das
Fabry-Perot-Interferometer ist daher für die verschiedenen einfachen
Hohlräume
transparent, die mit einer Wellenlänge λi, einem
Einfall θ1i auf dem Netz und einem Einfall θFPi auf dem Fabry-Perot-Interferometer funktionieren.
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Nun
führt ein
Funktionieren mit doppeltem Hohlraum zwischen den Leitern 3i und 3j immer zu den
Einfällen θ1i, θ1j auf dem Netz und θFPi, θFPj auf dem Fabry-Perot-Interferometer. Die
Sendewellenlänge
wäre jedoch
(λi + λj)/2, und da diese Wellenlänge vom
Fabry-Perot-Interferometer bei den Einfällen θFPi, θFPj gedämpft
wird, kann es für
diesen Doppelhohlraum keinen Lasereffekt mehr geben.
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Da
die Wellenlänge
(λi + λj)/2 in der Praxis von λi und λj entfernt
ist und ein doppelter Hohlraum zu vier Durchläufen im Fabry-Perot-Interferometer führt, reicht
es, wenn sie eine schwache Feinheit hat, um den Lasereffekt in den
doppelten Hohlräumen
zu eliminieren.
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Erfindungsgemäß wurde
festgestellt, dass es daher möglich
ist, durch ein einziges Bauteil das erforderliche Filtern an allen
Sendewellenlängen durchzuführen.
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Dieses
Mittel besteht aus einem Fabry-Perot-Interferometer 12,
das zwischen der Kollimationsoptik 4 und dem Netz 1 platziert
wird, und zwar dort, wo die Einfälle
der verschiedenen Strahlen voneinander unterschiedlich und in Bezug
auf die mittlere Achse des Hohlraums geneigt verlaufen.
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In 6 sind strichpunktiert bei „m" die Wellenlängen der
Längsmodi
dargestellt, die von einem externen Hohlraum akzeptiert werden können, mit vollem
Strich bei „c" die Filterfunktion
des Netzes und gestrichelt bei FoPo der Frequenzgang des Fabry-Perot-Interferometers 12.
Der einfache externe Hohlraum sendet daher mit der Wellenlänge λi,
die der Mindestdämpfung
entspricht.
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Da
die potenziellen Sendungen mit den Wellenlängen (λi + λi–1)/2
und (λi + λi+1)/2, deren Eliminieren durch das Fabry-Perot-Interferometer 12 in
Bezug auf die Wellenlänge λi,
deren Senden angestrebt wird, stark versetzt sind, ist es nicht
erforderlich, dass das Fabry-Perot-Interferometer selektiv ist,
und ein Fabry-Perot-Interferometer mit schwacher Selektivität, das heißt, dass
dessen Flächen
relativ schwache Reflexionskoeffizienten haben, gewährleistet
das beste Ergebnis.
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Eine
Feinheit von 5 bis 10 ist zum Beispiel bei einem freien Spektralabstand
von 30 nm gut geeignet.
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Bei
einem solchen System kann die Frequenzmodulation des von dem elektrischen
Steuersignal erzeugten Lichtstrahls die Modus-Sperrfrequenz („mode locking") nicht übersteigen,
die von der optischen Länge
des Hohlraums abhängt
und umso höher
ist als letztere kurz ist.
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Erfindungsgemäß ist es
möglich,
einen Hohlraum zu verwirklichen, der eine Länge in der Größenordnung
von 15 mm hat, was eine Sperrfrequenz in der Größenordnung von 10 GHz definiert
und eine Modulation erlaubt, die bis zu einer Frequenz von 2,5 GHz
reichen kann.
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Da
der Lichtstrahl durch das teilweise reflektierende System 9 extrahiert
wird, sind die externen Flächen 3', 31', ..., 39' der verstärkenden
Milieus vorteilhafterweise vollständig reflektierend.
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Bei
einer bevorzugten Ausführungsform,
die in 7 und 8 dargestellt ist, werden
die Stabilität des
Systems und seiner Einstellung durch die Verwendung einer zylindrischen
Linse 14 erleichtert, die den von der Seite gesehenen Strahl
in einer Richtung senkrecht zur Streuungsebene des Netzes konvergieren
lässt,
während
sie sie in der parallelen Richtung nicht beeinflusst. Die zylindrische
Linse 14 befindet sich vor dem halbreflektierenden Spiegel 9,
der ihre Brennpunktgerade enthält;
und eine zylindrische Linse 5, hinter dem halbreflektierenden
Spiegel 9 platziert, stellt den Parallellauf des Strahls
wieder her, der dann mit dem optischen System 10 in die
Ausgangsfaser 11 eingekoppelt wird.
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Die
verschiedenen verstärkenden
Wellenleiter sind vorteilhafterweise identisch oder einander ähnlich,
hergestellt aus dem gleichen Halbleitersubstrat und können in
den im Allgemeinen für
optische Telekommu nikationen verwendeten Spektralbändern, zum
Beispiel zwischen 1530 nm und 1565 nm, verwendet werden. Die ausgewählten Wellenlängen oder
Frequenzen hängen
vom Brennpunkt des Optiksystems 4, vom Gitterabstand des
Netzes 1, vom Raum zwischen den Herzen der verstärkenden
Wellenleiter 3, 31, ..., 39 und von der
Orientierung bzw. Ausrichtung des Netzes und des Retroreflektors
ab.
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Aus
der zu Beginn dieser Beschreibung angegebenen Beziehung, die zwischen
den Einfallswinkeln und Reflexionswinkeln zu dem Netz und der Wellenlänge besteht,
geht hervor, dass ein gleicher Abstand zwischen den Herzen der Wellenleiter
zu einer nicht-linearen Verteilung der Frequenzen führt. Wie
in 9 und 10 dargestellt ist, erzeugt ein Prisma 52,
im Teil stromaufwärts
platziert, das heißt
zwischen dem Kollimationsobjektiv 4 und dem Netz 1 (vorzugsweise
zwischen der Kollimationsoptik 4 und dem Fabry-Perot-Interferometer 12)
einen Anamorphose-Effekt,
der die Streuung und die Selektivität steigert und durch Brechungseffekt
eine Nichtlinearität
einführt,
die die Nichtlinearität
der Winkelauswahlgesetze des Netzes und des Fabry-Perot-Interferometers
ausgleicht. Wenn eine abstandsgleiche Verteilung der Frequenzen
angestrebt wird, wird eine solche Vorrichtung vorteilhafterweise
verwendet.
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Das
Wellenlängenmultiplexen
wird auch zum Steigern der Pumpleistung eines optischen Verstärkers verwendet.
Eine solche Multiwellenlängenquelle könnte bei
dieser Anwendung insbesondere um 980 nm oder um 1480 nm zum Pumpen
der Verstärker
mit Erbium-gedopter Faser verwendet werden.